Bilan de ces expériences préliminaires

Ces résultats préliminaires montrent le potentiel de notre système pour réaliser des dispositifs modulaires, un échantillon identique permettant d’implémenter différentes fonc-tions logiques essentielles. Cependant, un des problèmes fondamentaux de notre approche est le caractère dissipatif des polaritons, qui diminue inévitablement le flux sortant et nous obligerait à amplifier le signal pour réaliser de nouvelles opérations consécutives. Cette opération est réalisable grâce au phénomène d’amplification bosonique observé par E. Wertz [76], consistant à utiliser un laser non résonant pour réalimenter le condensat par relaxation bosonique stimulée depuis le réservoir d’excitons. Cette solution implique toujours une dissipation de l’énergie mais l’augmentation du facteur de qualité de la mi-crocavité et l’amélioration de la structure pourraient diminuer fortement ces pertes.

Un autre problème commun à tous les dispositifs polaritoniques présentés ici est la tem-pérature de fonctionnement de l’ordre de 10K à cause de l’ionisation dissociant les excitons dans les puits quantiques de GaAs à température ambiante. Toute application réaliste à des températures cryogéniques est très difficile et de nombreuses recherches sont menées pour implémenter de nouveau matériaux avec une énergie de liaison des excitons beaucoup plus forte que dans le GaAs. Un laser à polaritons a été démontré à température ambiante dans des matériaux à large bande interdite comme le GaN [12, 183] ou le ZnO [13, 14]. Les cristaux bidimensionnels tels que MoS₂ [184, 185] ont aussi montré de fortes énergies de liaison des excitons [186], ainsi que les matériaux organiques [187, 188]. L’avancée des techniques de fabrication dans ces matériaux nous permet d’espérer que les preuves de principes que nous réalisons dans le GaAs soient réalisables à l’avenir dans ces matériaux prometteurs pour des applications.

4.9 Conclusion

Nous avons montré dans cette section la réalisation de dispositifs exploitant la forte non-linéarité des polaritons. Ces preuves de principe posent la base d’une architecture modulaire consistant en un résonateur concentrant les effets non-linéaires reliés à des guides d’onde dans lesquels se déplacent les flux de polaritons.

Le premier dispositif consistant en un résonateur relié à deux guides d’onde nous a permis de mettre en évidence un comportement bistable de l’état confiné du résonateur.

La simulation de l’expérience nous a permis de confirmer la valeur de la constante d’inter-action exciton-exciton g_exc dans notre système, essentielle pour l’élaboration de nouvelles expériences et dispositifs.

Nous avons ensuite mis à profit cette première structure pour réaliser une porte logique multi-fonctions comprenant un résonateur relié à deux guides d’entrée et un guide de sortie. Ce dispositif permet d’implémenter des fonctions logiques en changeant seulement le schéma d’excitation et les résultats préliminaires présentés ici permettent d’envisager de nombreux dispositifs tels que des commutateurs, des mémoires, des portes logiques dans un système photonique intégré et fortement non-linéaire.

Conclusion et perspectives

Ce travail de doctorat a été consacré à l’étude expérimentale des polaritons de microca-vité dans des microstructures semiconductrices. Leur nature mixte exciton-photon autorise une grande flexibilité dans la manière de les exciter, de les manipuler et de les détecter expérimentalement. En agissant sur le confinement de leur composante photonique, nous avons pu produire de façon maîtrisée de nombreux potentiels gouvernant le comportement des polaritons. De plus, les interactions avec l’environnement provenant de leur compo-sante excitonique fournissent un outil puissant pour manipuler optiquement les flux de polaritons et permettent l’observation de nombreux phénomènes non linéaires.

La première partie de ce manuscrit a donc été consacrée aux propriétés fondamentales de cohérence et de polarisation des lasers à polaritons et la seconde partie a été axée sur les applications et propose plusieurs démonstrations de principe de nouveaux dispositifs tout optiques à polaritons.

Pour étudier la cohérence temporelle, nous avons utilisé une caméra streak en mode "single shot" et nous sommes parvenus à mesurer les corrélations du second ordre de l’émis-sion des polaritons. Cette technique nous a permis d’accéder à la dynamique de la cohérence temporelle à l’échelle de la picoseconde. La statistique d’émission des lasers à polaritons a été mesurée et est très proche de celle attendue pour une source laser standard. L’étude de l’initialisation des lasers à polaritons a montré que la polarisation initiale est stochastique et peut conduire à l’établissement du mode laser dans tout état de polarisation. La présence d’une séparation en énergie intrinsèque des états polarisés linéairement favorise cependant l’initialisation dans un état polarisé linéairement, parallèle à l’un des axes cristallins. Si la polarisation est initialisée dans un autre état de polarisation, elle subit une précession autour de cet axe propre, comme nous l’avons observé expérimentalement. Ces résultats ne sont pas exclusifs aux polaritons et devraient être applicables dans un laser à photons conventionnel comme les VCSEL. Ils nous apportent une meilleure compréhension de la cohérence de second ordre et de l’initialisation des condensats de polaritons de microcavité.

La seconde partie est dédiée à la réalisation de dispositifs à polaritons dont le contrôle est tout optique. Leur principe de fonctionnement est similaire : un résonateur 0D, dans lequel la non linéarité est forte, couplé à des guides d’onde 1D d’entrée et de sortie.

Un router à polaritons tout optique a été implémenté, permettant de choisir la direction de propagation d’un flux de polaritons. Notre dispositif consiste en un micropilier (résona-teur) couplé par une barrière tunnel à deux fils modulés périodiquement. Un faisceau laser pulsé et résonant est utilisé pour injecter des polaritons dans le résonateur qui se propagent

dans les fils par transmission tunnel. L’énergie de l’état du résonateur est contrôlée par un second laser non résonant, ce qui permet de moduler la valeur de la transmission tunnel vers les fils autour des énergies de leurs bandes interdites respectives. Nous démontrons un router à polaritons permettant de choisir la direction de propagation d’impulsions de polaritons à l’aide d’une seconde excitation laser.

Nous présentons ensuite un dispositif composé d’un résonateur couplé à deux guides d’onde. L’injection d’un flux de polaritons dans le guide d’onde a montrer le comportement bistable du résonateur. Un saut d’intensité de l’état 0D du résonateur de l’état OFF à l’état ON est observée à la puissance de seuil P₂, puis un saut de l’état ON à l’état OFF à la puissance P₁ < P₂. Cette bistabilité optique est un élément essentiel à la réalisation d’une mémoire optique. De plus, la calibration du nombre de polaritons présents dans le système a permis d’obtenir une estimation de la valeur de la constante d’interaction entre polaritons dans notre système.

Des résultats préliminaires sur un dernier dispositif sont ensuite exposés, implémentant les portes logiques AND, OR et XOR dans un format d’optique intégrée utilisant les pola-ritons. Le saut d’intensité abrupt mesuré à la puissance P₂ dans l’expérience précédente est mis à profit en appliquant dans les deux fils d’entrée une puissance telle que leur somme est supérieure à P₂. Nous obtenons alors dans le fil de sortie une émission correspondant à l’état OFF si seul l’un des deux fils est excité et à l’état ON si les deux fils sont exci-tés simultanément, ce qui constitue une porte AND. En considérant la phase d’injection comme un degré de liberté supplémentaire de notre système, nous pouvons choisir la rela-tion de phase entre les flux de polaritons de chaque fil à leur rencontre dans le résonateur. En choisissant d’exciter le résonateur en phase ou en opposition de phase, nous pouvons réaliser les portes OR et XOR dans notre structure.

Nous avons donc conçu une structure modulable pouvant réaliser différents types d’opéra-tions logiques suivant le schéma d’excitation choisi.

Ces résultats montrent la richesse des applications pouvant être pressentie avec les polaritons en microstructures et la recherche sur les polaritons poursuit de nombreux sujets prometteurs.

L’un des sujets abordés est l’étude de l’hydrodynamique de fluides 1D de polaritons. En étudiant une structure constituée d’un fil 1D possédant un défaut contrôlé, représenté par des barrières ou puits de potentiel de différentes tailles [Fig. 4.21], H. S. Nguyen a ré-cemment montré la génération d’un trou noir acoustique analogue pour les polaritons [30]. La réduction abrupte de la densité de polaritons au passage du défaut agit comme un ho-rizon entre une région du fluide subsonique (superfluide) et une région supersonique après le défaut. Cette configuration est proposée pour l’observation expérimentale de l’analogue de la radiation de Hawking stimulée et spontanée en mesurant les corrélations spatiales de second ordre dans l’émission le long de la structure. La technique perfectionnée durant ma thèse pour mesurer la cohérence de second ordre pourrait être ici utilisée pour mettre en évidence ce phénomène.

Une seconde direction envisagée, suite à la démonstration de nombreux dispositifs po-laritoniques, est la création de circuits photoniques intégrés. Une architecture exploitant la polarisation de condensats de polaritons a été proposée théoriquement par T.

Espinosa-(b)

(c) (a)

Figure 4.21 – (a) Schéma de la proposition théorique pour la génération d’un trou noir acoustique. Figures extraites de [30, 176]. (b) Photoluminescence résolue spatialement le long du fil et résultats de la simulation (courbe rouge). Le flux de polaritons passe de superfluide à supersonique en traversant le défaut. (c) Fonction des corrélations spatiales normalisées des fluctuations de la densité de photons. Figures extraites de [30].

Ortega et T. Liew [189]. Cette architecture intégrée résout le problème des pertes intrin-sèques des polaritons que l’on a pu remarquer dans nos structures. L’information est dans ce cas codée non pas sur l’intensité mais sur la polarisation de l’émission. Bien que le temps de vie des polaritons ait été grandement amélioré ces dernières années, la dissipation par échappement de photons hors de la cavité représente toujours une perte d’énergie non négligeable. La propagation dans des circuits implémentant des fonctionnalités complexes pourrait cependant être assurée grâce au phénomène d’amplification bosonique observé par E. Wertz [76]. Il consiste à utiliser un laser non résonant pour réalimenter le condensat par relaxation bosonique stimulée depuis le réservoir d’excitons au cours de sa propagation.

Étant donné leur taille micrométrique, les circuits logiques photoniques n’ont pas pour but de remplacer les transistors électroniques. Lorsque la taille n’est pas critique, l’absence d’échauffement (par rapport aux systèmes électroniques) et la rapidité des opérations (de l’ordre du temps de vie des polaritons) dans un système polaritonique pourraient être un atout pour la réalisation de dispositifs logiques tout optiques et ultra-rapides.

Cependant, la quasi-totalité des preuves de principe expérimentales démontrées jusqu’à présent sont effectuées dans des matériaux III-V, à une température de l’ordre de 10 K. Toute application raisonnable est bloquée par cette limitation, imposée par l’énergie de liaison typique des excitons dans ces matériaux. L’utilisation de nouveaux matériaux dans lesquels l’énergie de liaison des excitons est plus élevée pourrait résoudre ce problème et convertir ces preuves de principe en dispositifs viables. Un laser à polaritons a par exemple été démontré à température ambiante dans des matériaux à large bande interdite comme le GaN [12, 183] ou le ZnO [14]. Les cristaux bidimensionnels tels que MoS₂ [184, 185] ont aussi montré de fortes énergies de liaison des excitons [186], de même que les matériaux organiques [187, 188].

L’amélioration des techniques de croissance et de gravure dans ces nouveaux matériaux pourrait donc permettre l’implémentation à température ambiante des dispositifs à pola-ritons tels que ceux étudiés dans ce travail de thèse.

Une troisième direction envisagée est l’observation de comportements quantiques des polaritons, qui ne peuvent être prédits par une théorie semi-classique de type champ moyen. Par exemple, le blocage de polaritons consiste à n’autoriser la présence que d’un seul polariton dans le système, conduisant à l’émission de photons uniques [177]. L’énergie d’interaction entre polaritons doit alors être plus forte que la largeur de raie de l’état considéré, ce qui est encore loin d’être le cas dans nos structures. Il est cependant possible d’obtenir un blocage de polaritons non conventionnel avec une faible non linéarité, en exploitant les interférences quantiques entre deux piliers couplés [151, 190]. La difficulté de cette approche réside dans le faible intervalle de temps pour lequel cet effet est attendu et il est donc nécessaire d’avoir un détecteur à la fois sensible et ultra-rapide. L’énergie d’interaction requise est toutefois de l’ordre de celle que nous observons dans nos cavités, ce qui est prometteur pour l’observation prochaine d’effets quantiques dans nos systèmes.

(a) (b)

Figure 4.22 – (a) Évolution temporelle de la fonction de corrélation du second ordre montrant un dégroupement clair à t=0. Figure extraite de [151]. (b) Densité de polaritons en fonction de la puissance d’excitation. La solution classique en champ moyen (MF) est donnée par la courbe verte et la solution quantique en état stationnaire (SS) par la courbe jaune. Les deux autres courbes sont obtenues par l’équation maîtresse quantique résolue en temps pour différentes vitesses de balayage. Figure extraite de [191].

Les micropiliers sont également un bon système pour tester une prédiction théorique récente de C. Ciuti [191] [Fig. 4.22]. Il s’agit de la disparition de la bistabilité induite par les fluctuations quantiques lorsque le balayage de la puissance d’excitation est suffisamment lent. Cet effet mis en évidence dans notre groupe par S. Rodriguez [23] ouvre la voie à l’étude des transitions de phase dans les systèmes quantiques dissipatifs.

Annexe : Méthodes expérimentales

Plusieurs cavités et montage optiques ont été réalisés pour obtenir les résultats présen-tés dans cette thèse. Les microcaviprésen-tés étudiées sont composées de deux miroirs de Bragg en Ga_0,8Al_0,2As/Ga_0,05Al_0,95As entourant une cavité contenant un ou plusieurs puits quan-tiques, dont la croissance est effectuée par A. Lemaître et collaborateurs dans la salle blanche du LPN par épitaxie par jets moléculaires.

Le montage de microphotoluminescence est présenté pour une expérience classique mais les parties dédiées à l’excitation et à la détection sont régulièrement modifiées selon les spécificités de chaque expériences.

Échantillons à microcavités

Deux types de cavité ont principalement été étudiées, autorisant une détection en ré-flexion ou en transmission.

La structure de l’échantillon en réflexion (C4T44) est décrite en Fig. 4.24 et schématisée en Fig. 4.23. Il contient en une cavité λ/2 encadrée par deux miroirs de Bragg, possédant respectivement 28 (côté air) et 40 paires (côté substrat) afin de maximiser l’émission des photons s’échappant de la cavité vers le côté air. La zone active est constituée de 12 puits quantiques de GaAs, inclus par groupe de 4 dans les 3 ventres centraux du champ électromagnétique pour maximiser le couplage lumière matière.

Cette structure présente plusieurs avantages pour obtenir un fort couplage entre les excitons et les photons et pour l’observation de la condensation des polaritons.

• Le dédoublement de Rabi Ω est proportionnel à la racine carré de la force d’oscillateur de l’exciton (f_osc) multiplié par le recouvrement de la fonction d’onde de l’exciton avec le champ électromagnétique. Si les N puits sondent la même valeur du champ, alors Ω ∝

r

N.fosc

Lef f . Un grand nombre de puits quantiques et une cavité de petit volume (pour maximiser l’amplitude du champ) permettent donc d’augmenter le dédoublement de Rabi.

• Le nombre important de puits quantiques dans notre structure augmente également la densité d’écrantage, ce qui est une condition nécessaire à la condensation des polaritons. En effet, pour que le système atteigne le couplage fort, la densité d’exci-tons par puits quantiques doit être inférieure à la densité de Mott [51], typiquement 1011cm2 dans le GaAs. L’augmentation du nombre de puits dans le système permet donc d’obtenir une densité de polaritons importante tout en maintenant la densité excitonique dans chaque puits inférieure à la densité de Mott.

. . .

Substrat

Miroir

de Bragg

Miroir

de Bragg

3x4 puits quantiques GaAs

Cavité

λ/2

x

z

Figure 4.23 – Schéma de l’échantillon C4T44 avec la distribution spatiale du champ électrique de l’onde stationnaire pour la longueur d’onde du mode de cavité.

• Le grand facteur de qualité de notre cavité apporte un temps de vie du photon dans la cavité suffisamment important pour que le taux de relaxation des polaritons soit supérieur au taux d’échappement des photons. Le facteur de qualité nominal de notre échantillon est de 100000.

Un gradient spatial de l’épaisseur des couches épitaxiées sur l’échantillon (obtenu en interrompant la rotation de l’échantillon pendant la croissance) permet de changer l’énergie du mode de cavité E_C par rapport à celle de la transition excitonique E_X en se déplaçant sur l’échantillon. Le même pourcentage de changement dans l’épaisseur du puits quantique modifie très peu l’énergie de l’exciton 1s EX, ce qui permet de sonder différents désaccords

Structure nominale _Répétition du motif Matériau Épaisseur Miroir supérieur Ga0.8Al0.2As 566.0 Å x1 Ga0.05Al0.95As 650.0 Å x27 Ga0.8Al0.2As 566.0 Å Ga0.05Al0.95As 424.8 Å x1 GaAs 70.0 Å x4 Ga0.05Al0.95As 30.0 Å Ga0.8Al0.2As 369.5 Å x1 Cavité λ/2 Ga0.05Al0.95As 396.0 Å x1 GaAs 70.0 Å x4 Ga0.05Al0.95As 30.0 Å Ga0.05Al0.95As 366.0 Å x1 Miroir inférieur Ga0.8Al0.2As 369.5 Å x1 Ga0.05Al0.95As 30.0 Å x4 GaAs 70.0 Å Ga0.05Al0.95As 424.8 Å x1 Ga0.8Al0.2As 566.0 Å x39 Ga0.05Al0.95As 650.0 Å

Substrat GaAs non dopé - -

Figure 4.24 – Structure de l’échantillon C4T44.

L’échantillon en transmission (C5T48) est schématisé en Fig. 4.25 et sa structure dé-taillée est décrite en Fig. 4.26. Il consiste en une cavité λ encadrée par deux miroirs de Bragg, possédant respectivement 26 (côté air) et 30 paires (côté substrat). Les miroirs sont cette fois presque symétrique pour permettre l’émission côté substrat (transmission). La zone active est constituée de 1 puits quantique d’InGaAs au milieu de la cavité, corres-pondant au maximum du champ électromagnétique.

Cette structure est optimisée pour la réalisation d’expériences exploitant les interactions polariton-polariton et sous excitation résonante.

• La présence d’un seul puits quantique permet de maximiser les interactions entre polaritons. En effet, les excitons ne pouvant interagir qu’avec d’autres excitons pré-sents dans le même puits et la constante d’interaction effective polariton-polariton est g/N dans une structure à N puits quantiques. Ainsi, nous choisissons de maxi-miser la constante d’interaction exciton-exciton avec une cavité possédant un unique puits quantique.

• L’énergie des états de puits quantique est toujours plus élevé que l’énergie d’absorp-tion du matériau massif. L’émission d’un puits quantique en GaAs lors d’une

expé-. expé-. expé-.

Substrat

Miroir

de Bragg

Miroir

de Bragg

1 puits quantique InGaAs

Cavité

λ

x

z

Figure 4.25 – Schéma de l’échantillon C5T48 avec la distribution spatiale du champ électrique de l’onde stationnaire pour la longueur d’onde du mode de cavité.

Structure nominale _Répétition du motif Matériau Épaisseur Miroir supérieur Ga0.9Al0.1As 604.0 Å x26 Ga0.05Al0.95As 703.0 Å Cavité λ GaAs 1147.0 Å x1 In0.05Ga0.95As 80.0 Å x1 GaAs 1147.0 Å x1 Miroir inférieur Ga0.05Al0.95As 703.0 Å x30 Ga0.9Al0.1As 604.0 Å

Substrat GaAs non dopé - -

Figure 4.26 – Structure de l’échantillon C5T48.

rience en transmission est donc totalement absorbée par le substrat en GaAs. Pour réaliser des expériences en transmission à travers le substrat de GaAs, nous utilisons un puits quantique d’InGaAs pour lequel la transition excitonique est à une énergie inférieure à la bande interdite du GaAs. Le substrat en GaAs est donc transparent à l’énergie des polaritons et leur émission peut être observée en transmission.

• Enfin, dans le cas d’une excitation résonante, la lumière réfléchie par le premier mi-roir est très difficile à séparer de l’émission de la cavité du côté air. Un schéma en transmission permet de s’affranchir de ce problème : la microcavité agit comme un filtre pour le faisceau laser et l’émission des polaritons est détectée après la traversée de la cavité.

Ces deux types de cavité sont pertinentes pour deux types de problèmes différents : la première permet d’étudier la condensation des polaritons sous excitation non-résonante, tandis que la seconde autorise l’observation de fluides de polaritons non linéaires injectés en excitation résonante et observés en transmission.

Montages expérimentaux

Nous résumons ici brièvement les caractéristiques principales du montage de micropho-toluminescence utilisé. Son schéma type est présenté sur la Fig. 4.27.

Figure 4.27 – Schéma du montage expérimental.

Cryostat Tous les résultats sont obtenus à une température de 10 K. L’échantillon est

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